Spindinamika vékonyrétegekben

Átírás

1 Budapesti Műszaki és Gazdaságtudományi Egyetem Elméleti Fizika Tanszék Spindinamika vékonyrétegekben Balogh László Témavezető: Dr. Udvardi László Budapest, 2008.

2 Témakiírás Napjainkban nagy az érdeklődés a különböző hordozókon kialakított mágneses vékonyrétegek iránt, amely elsősorban a nagysűrűségű adattárolásban való alkalmazásoknak köszönhető. A vékonyrétegekben kialakuló mágneses mintázatokat, domén szerkezeteket az anizotrópia és a különböző mágneses kölcsönhatások, mint pl. a dipól-dipól, és a izotróp és anizotróp kicserélődési kölcsönhatások, határozzák meg. A mágneses szerkezetet sikeresen írhatjuk le egy kiterjesztett klasszikus Heisenberg modell segítségével, amelyben az egyes paramétereket ab-initio határozzuk meg. A mágneses anizotrópia energiát és a kicserélődési csatolásokat a KKR módszer alkalmazásával számítjuk ki. A diplomamunka során meg kell ismerkedni a KKR elektronszerkezet számító módszer alapjaival és annak alkalmazásával. Kifejlesztettünk egy Monte Carlo kódot, amely segítségével és továbbfejlesztésével tervezzük tanulmányozni különböző mágneses vékonyrétegek alapállapoti mintázatát illetve viselkedését véges hőmérsékleten.

3 Köszönetnyílvánítás Köszönettel tartozom Lazarovits Bencének, aki a felhasznált potenciálfájlokat elkészítette, illetve a klaszter-kódot rendelkezésemre bocsátotta. Köszönöm Pipek Jánosnak az 1. fejezet áttanulmányozását, helyesbítését. Köszönöm Szunyogh Lászlónak a 2. és a 3. fejezet alapos lektorálását, hasznos tanácsait. Végül, de nem utolsósorban szeretném megköszönni témavezetőmnek, Udvardi Lászlónak a szakmai támogatáson túl programozóként, rendszergazdaként nyújtott segítségét és türelmét. A szimulációk az Elméleti Fizika Tanszék számítógép-klaszterén futottak.

4 Tartalomjegyzék Bevezetés 3 1. Sűrűségfunkcionál elmélet Sűrűségfunkcinál elmélet az alapállapoti energia variációja alapján. Kohn Sham-egyenletek Relativisztikus sűrűségfunkcionál elmélet. Kohn Sham Dirac-egyenlet Többszörös szóráselmélet Várható értékek, Lloyd-formula Többszörös szórás Mágneses anizotrópia Mágneses anizotrópia a sűrűségfunkcionál elméletben. Lokális spinsűrűség közelítés Mágneses erő elmélet (Magnetic Force Theorem) Energia és szög szerinti deriváltjai Monte Carlo szimuláció Az energia másodrendű Taylor-sor közelítése Az SKKR-modul eredményeinek felhasználása Elemi lépések A szimuláció menete Szimulációk Cr trimer Antiferromágneses rendszerek Ferromágneses rendszerek Összefoglalás 37 1

5 TARTALOMJEGYZÉK 2 A. Atomi mértékegységek (Hartree) 38 B. A Dirac-mátrixok definíciói 39 Irodalomjegyzék 41

6 Bevezetés Napjainkban komoly erőfeszítéseket tesznek a mágneses nanoszerkezetek viselkedésének feltárására mind a kísérleti, mind az elméleti fizikában. Tudományos szempontból a mágneses szerkezetek alapelvekből történő megértése bír nagy jelentősséggel, míg a technika számára a növekvő adattárolási sűrűség miatt fontos a nanoméretű mágneses rendszerek megértése. A mágneses háttértárolókon illetve mágeses memóriákban elért sűrűség már akkora, hogy egy bitet néhány száz atomon tárolnak. 1 Ez a mérettartomány a mai számítási teljesítmények mellett ab. initio módszerekkel szimulálható. Fontos tulajdonsága egy ilyen rendszernek a mágneses alapállapot (ferromágneses, antiferromágneses, in-plane, out-of-plane), ennek a stabilitása rákapcsolt külső tér esetén, az átfordításhoz szükséges tér nagysága, és a szerkezet változása a hőmérséklet függvényében. Manapság ezen rendszerek kísérleti vizsgálata is igen magas színvonalra fejlődött. Spinpolarizált STM-mel vagy ferromágneses AFM-mel elérhető az atomi felbontású mágneses szerkezetvizsgálat. [1] (Ezek a módszerek csak felületi vizsgálatokra alkalmasak.) Jelen dolgozatban nemmágneses fém hordozóra helyezett néhány (3 36) mágneses atomból álló klasztert tanulmányoztunk. A felületre helyezett klasztereknek alacsony a szimmetriája: a diszrkrét eltolási invariancia a felület normálisának irányában már a hordozó miatt is sérül, a hordozó felület síkjában a véges klaszter miatt nincsen transzlációs szimmetria, továbbá a klaszter alakjától függően többnyire a pontcsoport is csökken. Emiatt ezekben a rendszerekben sokkal nagyobb mágneses anizotrópia energiák jelennek meg, mint tömbi anyagban, vagy végtelen rétegekben. A spinek kölcsönhatásának matematikai alakja sem ismert. A különböző mágneses rendszerek viselkedését gyakran írják le a Heisenberg-modell segítségével, amelyben rögzíteni kell a spinek csatolásának alakját, illetve a csatolási állandókat mérési vagy számítási adatokra kell 1 67 GB / cm 2 adatsűrűség esetén 39 nm 39 nm-es terület jut 1 bitnek, (Seagate, 2006., kereskedelmi forgalomban) 160 GB / cm 2 adatsűrűség esetén 25 nm 25 nm. (Fujitsu, 2007., fejlesztés alatt) 3

7 0. FEJEZET. BEVEZETÉS 4 illeszteni. Viszont nincsen garancia arra, hogy az összes járulékot figyelembe vettük a modellenergia felírásakor. Ezért a dolgozat keretein belül olyan módszert igyekeztünk kidolgozni, amely mentes egy a priori modell felállításától és minden tekintetben ab. initio számítások eredményeire támaszkodik. A diplomamunka során egy olyan Monte Carlo sémát dolgoztunk ki, amelyben a szimuláció során szükséges energiaváltozásokat közvetlenül a ab initio elektronszerkezet-számításokból nyerjük. Az elektronszerkezet meghatározására az ún. SKKR-módszert használtuk. Ennek segítségével vizsgálhatjuk a rendszer alapállapotát, illetve a hőmérséklet függvényében a mágnesezettséget. Ez a konstukció a mágneses anizotrópiát nemperturbatív módon veszi figyelembe. A diplomamunka során a Tanszéken fejlesztett SKKR kódhoz kellett hozzáírnom a Monte Carlo lépéseket és elvégeznem a szimulációkat. Néhány helyen utalok továbbfejlesztési lehetőségekre, ezeket doktori munka keretin belül tervezem megvalósítani. A dolgozatban végig atomi egységrendszerben (Hartree) dolgozunk, a definíciókat és átszámításokat lásd: az A. függelékben. Az első 3 fejezetben (Sűrűségfunkcionál elmélet, Többszörös szóráselmélet, Mágneses anizotrópia) áttekintem a módszerhez alapját képező elméletet. A 4. fejezetben (Monte Carlo szimuláció) részletezem az elektronszerkezetszámító modul felhasználását, beépítését, ill. a számítás menetét. A Szimulációk c. fejezetben foglalom össze a szimuláció során kapott eredményeket.

8 1. fejezet Sűrűségfunkcionál elmélet A kvantummechanikában egy sokrészecske rendszert a sokváltozós hullámfüggvénnyel írunk le. Erre megoldani a Schrödinger- (Dirac-) egyenletet a probléma csillagászati dimenziószámánál fogva teljes mértékben esélytelen. A sűrűségfunkcionál elmélet (Density Functional Theory, DFT) alapgondolata, hogy az elektronrendszerről minden információt hordoz az elektronsűrűség, ezért elegendő ezzel dolgozni. Megvan az elvi lehetőségüng, hogy atomos rendszerek 1 esetén az alapállapoti elektronsűrűségből a teljes rendszert rekonstruáljuk. Ez merész gondolat, hiszen a sokrészecskés hullámfüggvény egy 3N változós függvény, rengeteg információ elveszik, miközben a sűrűséget képezzük belőle. Az optimizmusunkat a következő elvi lehetőségeinkre alapozzuk: a sűrűség egész térre vett integrálja megadja az elektronszámot; a Kato-féle cusp-feltétel [3] pedig lehetőséget ad az atommagok R α helykoordinátáinak, és Z α töltéseinek meghatározására. Ezen információk elegendőek a Hamilton-operátor felépítéséhez, vagyis elvben minden információt megismerhetünk a rendszerről. A DFT-től azt várjuk, hogy a rendszer állapotát a sűrűségfüggvénnyel írja le, és adjon egy egyenletet, amelyet megoldva megkaphatjuk a rendszer alapállapotát. Mivel a sűrűség tényleg jól leírja a rendszert, ezért azt várjuk, hogy létezzen egy E 0 [ρ(r)] funkcionál, mely a ρ(r) sűrűséggel jellemzett rendszer E 0 alapállapoti energiáját adja meg. A megoldás pedig a min ρ N E 0 [ρ] feltételből kapható. (Ahol N a v-reprezentábilis ρ-k halmazát jelenti. Az N halmaz nem alkalmas arra, hogy rajta gyakorlatban is működő minimumkeresést vezessünk be, ezért másképpen fogunk energiafunkcionált definiálni lásd később.) Hohenberg és Kohn [4] foglalkoztak a kvantummechanika sűrűségfüggvényre alapozásával (a hullámfüggvény helyett). V-reprezentábilis ρ-ra, nem- 0 Irodalom: [2]. 1 A Hamilton operátor (1.1) alakú és a külső potenciál Coulomb-potenciál. 5

9 1. FEJEZET. SŰRŰSÉGFUNKCIONÁL ELMÉLET 6 degenerált alapállapot esetén megmutatták, hogy különböző ρ és ρ sűrűségfüggvényekhez fizikailag különböző kell hogy legyen az a V és V potenciál, amelyben ez előbbi sűrűségfüggvények alapállapoti sűrűségek. A sűrűségfunkcionál elméletben Born Oppenheimer-közelítést használunk, ez azt jelenti, hogy az atommagok helyét rögzítettnek tekintjük, elhanyagoljuk azok mozgását. A rendszer Hamilton-operátorát atomi egységekben a következő alakban írhatjuk fel: H = 1 2 N i + i=1 N V (r i ) i=1 N i j=1 1 r i r j, (1.1) ahol a V (r) potenciál az atommagoktól eredő Coulomb-potenciál, i és j az egyes elektronokat indexelik. Az egyes tagok rendre a kinetikus energia, potenciális energia és az elektron elektron taszítás. Szokásos jelölésekkel: H = T + V + W. (1.2) 1.1. Sűrűségfunkcinál elmélet az alapállapoti energia variációja alapján. Kohn Sham-egyenletek Az alapállapotot keressük, az energiafunkcionált kell minimalizálni: E 0 = min Ψ H Ψ = Ψ H = min Ψ T + V + W Ψ = Ψ H = min Ψ T + W Ψ + min Ψ V Ψ = Ψ H Ψ H { } = min min Ψ T + W Ψ + min V (r)ρ(r) d 3 r ρ F Ψ ρ ρ F (1.3) (Ahol H a hullámfüggvények Hilbert-terét jelenti, F a fizikai sűrűségek halmazát, min Ψ ρ pedig minimalizálást jelent azon hullámfüggvények között, melyekből az immár adott ρ sűrűség származik.) A minimalizálás mellékfeltétele a normálás: ρ(r) d 3 r = N (1.4) A fenti ötlet alapján definiáljuk a Levy Lieb-funkcionált: F LL [ρ] = min Ψ T + W Ψ, (1.5) Ψ ρ

10 1. FEJEZET. SŰRŰSÉGFUNKCIONÁL ELMÉLET 7 ezzel: E[ρ] = F LL [ρ] + V (r)ρ(r) d 3 r, (1.6) és { E 0 = min F LL [ρ] + ρ F } V (r)ρ(r) d 3 r. (1.7) A sűrűségfunkcionál elmélet alapegyenletét megkaphatjuk az energiafunkcionál minimumának variációs felírásával, ha figyelembe vesszük az (1.4) normálást: δe[ρ] = µ, (1.8) δρ ahol µ a mellékfeltételt figyelembe vevő Lagrange-multiplikátor, fizikai jelentése a kémiai potenciál. Kohn és Sham ötlete az volt, hogy független részecske képben ( S indexszel fogjuk jelölni) állítsuk elő az eredeti rendszer alapállapoti elektronsűrűségét. [2, 4.1 és 4.2 szakasz] Azaz tekintsünk egy modellrendszert, amelyben az elektronok nem hatnak kölcsön: W S = 0, egy (kiszámítandó) V S modellpotenciálban mozognak, az elektronok száma itt is N. A modellrendszerrel kell előállítanunk az eredeti rendszer alapállapoti elektronsűrűségét. (Az egyező elektronszám miatt: T S = T.) H = T + V + W ρ H S = T S + V S ρ (1.9) Erre a (modell)rendszerre egyszerű kiszámítani a Levy Lieb-funkcionált: [5] F (S) jel. LL [ρ] = min ΨS TS ΨS = T S [ρ] (1.10) Ψ S ρ Az eredeti rendszerre nem definiálható külön T [ρ] ill. W [ρ], azonban munkahipotézisként ezeket le fogjuk írni, a nemlétezésre felső indexbe tett! jellel utalunk. Az S rendszer nem tartalmaz kölcsönhatási tagot, vagyis a sokrészecskés hullámfüggvény az egyrészecske megoldásokból felépített Slater-determináns alakban írható fel (x kompozit koordináta, a spin is beleértendő): ( V S(r) ) ϕ i (r) = ε i ϕ i (r) Φ(x 1, x 2,..., x N ) = 1 N! det {ϕ i (x j )} (1.11) A Slater-determinánsban szereplő hullámfüggvényeket ortonormáltnak kell választanunk. Ekkor az (1.4) egyenlet a ρ(r) = N ϕ i (r) 2 (1.12) i=1

11 1. FEJEZET. SŰRŰSÉGFUNKCIONÁL ELMÉLET 8 alakot ölti. A rendszer energiafunkcionálját E[ρ] = T! [ρ] + W! [ρ] + V [ρ] (1.13) alakban vesszük fel, T! [ρ]-t T S [ρ]-val helyettesítjük, W! [ρ]-t pedig J[ρ]-val, majd precízzé tesszük az egyenletet: ( ) E[ρ] = T S [ρ] + J[ρ] + T! [ρ] T S [ρ] + W! [ρ] J[ρ] +V [ρ]. (1.14) } {{ } E xc[ρ] Itt J[ρ] a klasszikus elektron elektron kölcsönhatási energiát jlenti: J[ρ] def. = 1 ρ(r )ρ(r ) d 3 r d 3 r. (1.15) 2 r r A nagyzárójel tartalmát fogjuk E xc [ρ] kicserélődési korrelációs energiának nevezni. Fontos, hogy ez egy jól definiált mennyiség, hiszen az (1.14) egyenlet bal oldala ill. a jobb oldalon az E xc tagot leszámítva minden tag jól definiált, következésképp E xc is az. (Habár (1.14)-ben vannak felkiáltójeles mennyiségek, azok csak a szemléltetéshez kellenek, a definícióhoz nem.) Az xc funkcionál alakja nem ismert általánosan, ezért ezt a tagot közelítjük. Egy DFT módszer ereje manapság gyakorlatilag a közelítő E xc minőségén múlik. Mivel E xc -t úgyis közelítjük, tekintsük úgy, hogy a funkcionálderiváltját, V xc -t (kicserélődési korrelációs potenciál) közelítjük. Gyakori közelítés a lokális sűrűség közelítés (local density approximation, LDA), melyben az E xc [ρ] funkcionált lokálisan a homogén elektrongáz kicserélődési korrelációs energiájával közelítjük amelyet elméleti megközelítések alapján számolhatunk, vagy pl. kvantum Monte Carlo szimulációból vehetünk: ( ) E xc [ρ] ε xc ρ(r) d 3 r, (1.16) ahol ε xc (ρ) jelenti a ρ sűrűségű hommogén elektrongáz kicserélődési korrelációs energiasűrűségét. Írjuk fel az (1.8) egyenletet, úgy, hogy E[ρ] = T S [ρ] + J[ρ] + E xc [ρ] + V [ρ] -t beírjuk, µ-t 0-nak választjuk, hiszen ezzel csak az ε i -ket tolnánk el egy konstanssal: δe[ρ] δρ = δt S[ρ] δρ + δj[ρ] δρ + δe xc[ρ] δρ A fenti funkcionálderiváltak kiszámíthatók: δj[ρ] = V S (r) δρ = δt S [ρ] δρ + ρ(r) r r d3 r δe xc [ρ] δρ δv [ρ] δρ = V xc (r) = 0 (1.17) δv [ρ] δρ = V (r). (1.18)

12 1. FEJEZET. SŰRŰSÉGFUNKCIONÁL ELMÉLET 9 (1.17)-ből V S (r)-et kifejezzük, és behelyettesítjük (1.11)-be: ( 12 ) + ρ(r) r r d3 r + V xc (r) + V (r) ϕ i (r) = ε i ϕ i (r). (1.19) Ezek a Kohn Sham-egyenletek. A Kohn Sham-egyenletek a sokrészecske problémát egyrészecske problémává transzformálják. Megoldásuk iterációval történik, hiszen az (1.19)-ben szereplő effektív potenciálban szükség van az (1.12) sűrűségfüggvényre: { Vxc (r), J(r) } (0) (1.19) (1.19) { ϕ i (r) } (1) (1.12) { ρ(r) } (1) { Vxc (r), J(r) } (1) (1.19) (1.19) { ϕ i (r) } (2) (1.12) { ρ(r) } (2) { Vxc (r), J(r) } (2) (1.19)... (1.20) 1.2. Relativisztikus sűrűségfunkcionál elmélet. Kohn Sham Dirac-egyenlet Relativisztikus esetben a rendszer Hamilton-operátora: H = ic α + βc 2 iβγ i A i (r) + V (r), (1.21) ahol α, β, γ i a standard Dirac-mátrixok, 2 A a vektorpotenciál. Most az alapállapoti energia a négyesáramsűrűség funkcionálja lesz. Az LDA közelítés relativisztikus megfelelője a lokális spin-sűrűség közelítés (local spin density approximation, LSDA). Ez azt jelenti, hogy a kicserélődésikorrelációs tereket a homogén elektrongáz kicserélődési-korrelációs tereivel közelítjük. Mivel a homogén elektrongázban a pályamomentum-sűrűség nulla, ezért az LSDA elhanyagolja az áram áram kölcsönhatásokat. A jelenleg tanulmányozott átmeneti fémek esetén ez nem súlyos elhanyagolás, mert a pályamomentum mágneses járuléka kicsi a spin járulékához képest. A Kohn Sham egyenletek megfelelője a Kohn Sham Dirac-egyenletek, LSDA közelítésben az alábbi egyszerű alakot ölti: [6] ( ic α ( )) + βc 2 + V (r) + V xc (r) + J(r) + µ BΣ B(r) + Bxc (r) ψ i (r) = ε i ψ i (r), (1.22) ahol V a külső potenciál, J a klasszikus elektron elektron taszítás (lásd: (1.15)-ös egyenlet), Σ a 4 4-es Pauli-mátrixokból képezett vektor. B a külső mágneses tér, és itt már elhanyagoltuk a pályamomentumra való hatá- 2 Definiciókat lásd: a B. függelékben.

13 1. FEJEZET. SŰRŰSÉGFUNKCIONÁL ELMÉLET 10 sát. s(r) = 1 i 2 ψ i (r)β Σψ i (r) a spinsűrűség várható értéke. A kicserélődésikorrelációs terek pedig az alábbiak: B xc (r) = δe xc (ρ(r), s(r)) δ s(r), V xc (r) = δe xc (ρ(r), s(r)). (1.23) δρ(r) Gömbszimmetrikus potenciál esetén a radiális Dirac-Hamiltonoperátor [7] a H = icγ 5 σ r ( r + 1 r β r K ) + βc 2 ecβγ µ A µ (r) (1.24) alakot ölti, ahol σ r = 1 r σ és K = β( σ L + 1). r A Kohn Sham Dirac-egyenletnek is felírhatjuk a radiális alakját [8], továbbá a koordinátarendszert úgy választjuk meg, hogy B eff ẑ legyen: ( (icγ 5 σ r r + 1r βr ) ) K + V eff (r) + βc 2 + µ B βσ z B eff (r) ψ i (r) = ε i ψ i (r), (1.25) ahol a potenciálokat effektív potenciálokba sűrítettük: V eff (r) = V (r) + V xc (r) + J(r) és B eff (r) = B(r) + B xc (r).

14 2. fejezet Többszörös szóráselmélet A többszörös szóráselmélet (multiple scattering theory, MST) egy potenciálban mozgó részecske kvantummechanikai problémáját oldja meg. Az eljárást először Korringa vezette be 1947-ben, majd Kohn és Rostoker (1954.) ugyanezen módszer variációs interpretációját közöltlék, ezért ez az elektronszerkezet számítási módszer Korringa Kohn Rostoker-módszer néven vonult be a szakirodalomba. A program teljesen relativisztikus kvantumproblémát old meg (a Diracegyenletet), azonban az előző fejezethez hasonlóan a nemrelativisztikus formalizmust ismertetjük, majd a fejezet végén utalunk a relativisztikus kiterjesztésre. Legyen H a rendszer Hamilton-operátora, tetszőleges z komplex (energia)értékre, mely nem H sajátértéke definiálható a rezolvens operátor: G(z) = (zi H) 1. (2.1) Valós ε energia esetén definiálni kell az alábbi határértékeket: 1, 2 G ± (ε) = lim G(ε ± iδ). (2.2) δ 0 + A Hamilton-operátorban leválasztjuk a szabad elektron részt, amelyet H 0 -lal fogunk jelölni: H = H 0 + V, (2.3) 0 A többszörös szóráselmélet részletes leírását a [9] könyvben találhatjuk. 1 A rezolvens operátorból származó további operátoroknak is van + -os és -os változata, azonban ezt csak akkor fogom jelölni, ha lényeges, vagy elhagyása ellentmondást okozna. 2 A z változó komplex energiaváltozót jelent, az ε valósat; a későbbiekben a triviális energiafüggést nem fogom jelölni, azonban odaértendő. 11

15 2. FEJEZET. TÖBBSZÖRÖS SZÓRÁSELMÉLET 12 ahol V jelöli a potenciált. Értelemszerűen a H 0 -hoz a G 0 (z) = (zi H 0 ) 1 rezolvens operátor tartozik. Bevezetve a T-operátort: T (z) def. = V + V G 0 (z)v + V G 0 (z)v G 0 (z)v +..., (2.4) kifejezhető a teljes rezolvens operátor: G(z) = G 0 (z) + G 0 (z)t (z)g 0 (z). (2.5) 2.1. Várható értékek, Lloyd-formula Mérhető mennyiségek várható értékét kiszámíthatjuk a rezolvens operátor ismeretében. A későbbiekben nagykanonikus sokaságot kell használnunk a statisztikus fizikai leíráshoz a részecske- és a hőtartályt is a szubsztrát biztosítja. Nagykanonikus sokaságban, véges hőmérsékleten egy mennyiség várható értékét az alábbi formula adja: A = 1 π Im f(ε) Tr ( AG + (ε) ) dε, (2.6) ahol f(ε) a Fermi-függvény. Ha A helyébe I-t (identitás) írunk, akkor az elektronok számát kapjuk: N = 1 π Im f(ε) Tr G + (ε) dε, N = f(ε)n(ε) dε, (2.7) innen pedig az állapotsűrűséget tudjuk kiolvasni (density of states, DOS): n(ε) = 1 π Im Tr G+ (ε). (2.8) Az állapotsűrűségből is leválaszthatjuk a szabad elektron részt : n(ε) = n 0 (ε) + δn(ε), n 0 (ε) = 1 π Im Tr G+ 0 (ε), (2.9) ekkor δn(ε)-t a T-operátor segítségével állíthatjuk elő: δn(ε) = d ( ) 1 dε π Im ln det T + (ε). (2.10)

16 2. FEJEZET. TÖBBSZÖRÖS SZÓRÁSELMÉLET 13 A integrált állapotsűrűség ( N(ε) def. = ε n(ε ) dε ) (2.10) alapján kifejezhető: [9, szakasz] δn(ε) = 1 π Im ln det T + (ε). (2.11) A szimulációk során az elektronrendszer szabadenergiája (F = E µn) játssza a kulcsszerepet. (Csak a δf fog számítani, mivel F 0 csak egy konstanssal eltolja az energiaszintet. Továbbá az elektronrendszer szempontjából tekinthető nulla hőmérsékletűnek a rendszer.) F 0 = ε F (ε ε F )n 0 (ε) dε δf = ε F (ε ε F )δn(ε) dε (2.12) δf = ε F (ε ε F )δn(ε) dε = Itt az első tag 0, vagyis: δf = ε F 2.2. Többszörös szórás [ ] εf (ε ε F )δn(ε) ε F δn(ε) dε (2.13) 1 π ImTr ln ( T + (ε) ) dε. (2.14) Szilárd testekben a potenciál az alábbi módon jellemezhető: V (r) = { V (r) ha r Ω i, V i (r), V i (r) = 0 ha r / Ω i i. (2.15) ahol Ω i -vel az i-edik elemi cellát jelöltük. Ezt a felbontást az biztosítja, hogy az elemi cellák diszjunkt módon kitöltik a teret. Habár az MST bármilyen reguláris potenciálra működik, az egyszerűség kedvéért bevezetjük az ún. muffin-tin potenciál konstrukciót: { V i (r i ) ha r i < S i, V i (r i ) = (2.16) 0 egyébként, ahol S i az ún. muffin-tin sugár, ezen belül az atomi potenciált gömbszimmetrikusnak tesszük fel, ezen kívül pedig nullának. Az S i sugarakat az atomi gömb közelítés szerint választjuk (atomic sphere approximation, ASA),

17 2. FEJEZET. TÖBBSZÖRÖS SZÓRÁSELMÉLET 14 vagyis a muffin-tin gömb térfogata egyenlő a megfelelő Wigner Seitz cella térfogatával. Az egyes rácspontokhoz tartozó potenciálokhoz (2.4) alapján bevezethetjük az ún. single-site t-operátort: t i = V i + V i G 0 V i + V i G 0 V i G 0 V i +..., (2.17) ennek segítségével pedig a szórási út operátort (scattering path operator, SPO): τ ij def. = t i δ ij + (1 δ ij )t i G 0 t j + k (1 δ ij )(1 δ jk )t i G 0 t k G 0 t j +..., (2.18) amely szemléletesen azt jelenti, hogy milyen utat jár be az elektron, miközben a szórópotenciálok rácsában halad. Az SPO-val kifejezhető a T-operátor (így pl. a Lloyd-formula alkalmazható a τ-operátorral is): T = ij τ ij (2.19) Az operátorokról át kell térnünk mátrixreprezentációra. Ez a [9, szakasz]-ban leírt két-centrum kifejtés alapján tehető meg. A potenciál konstrukcióját figyelembe véve (rácshelyenként adott gömbszimmetrikus atomi potenciálok összege) site- és impulzusmomentum-indexei lesznek a mátrixoknak. (Relativisztikus esetben a teljes impulzusmomentum sajátértékei lesznek jó kvantumszámok.) t = [ ] t i LL δ ij τ = [ τ ij LL ] G 0 = [ ] ij G 0 LL (1 δ ij ) (2.20) (Itt L (l, m) kompozit index: A L A l,m és L l max l=0 l m= l.) G 0- át szokás struktúrakonstansnak nevezni. A fenti mennyiségek közül t csak a szórópotenciáltól, G 0 csak a rácsgeometriától függ. 3 Ezekkel a deficíciókkal levezethető a többszörös szóráselmélet alapegyenlete: τ = ( t 1 G 0 ) 1. (2.21) 3 A többszörös szóráselméletben a rácshelyek egyetlen rácsnak az elemei, vagyis még ha különböző rétegekből, atomklaszterekből építjük is fel a rendszerünket, akkor is a hordozó rácsának a folytatásába kerülnek az extra atomok. Rácsrelaxációnak nevezik azt a jelenséget, amikor hordozóra növesztett szennyező rétegek, klaszterek egy bizonyos rétegvastagságig ténylegesen folytatják a hordozó rácsát, viszont egyre növelve a rétegek számát, a szennyező anyag felveszi a saját tömbi anyagára jellemző szerkezetet. Az általunk használt KKR implementáció nem veszi figyelembe a rácsrelaxációt.

18 2. FEJEZET. TÖBBSZÖRÖS SZÓRÁSELMÉLET 15 Ez az egyenlet adja a Korringa Kohn Rostoker módszer alapját, melyben a potenciálmentes teret használják referenciarendszerként. Ennek az a hátránya, hogy a G 0 struktúrakonstans térbeli lecsengése hatványfüggvény-szerű, ami réteges rendszerek esetén numerikus nehézséget jelent. Referenciarendszernek választható egy konstans taszító potenciál, amivel elérhető, hogy a struktúrakonstans lecsengése exponenciális legyen. Itt a screened és a fizikai reprezentáció közötti átszámítás igényel többletfeladatot. Ezt az eljárást nevezzük screened KKR (SKKR) módszernek. A referenciarendszer potenciálját V r -rel jelöljük, a hozzá tartoz t- ill. tau-mátrixok t r, ill. τ r. A (2.21) egyenet alapján: τ r = ( t 1 r G 0 ) 1. (2.22) Ennek felhasználásával a (2.21) egyenlet így rendezhető át: τ = ( τ 1 r t 1) 1, (2.23) ahol t 1 t 1 r t 1. A fenti formula több helyen is használható: alapját adja a rétegszámításoknak és klaszterszámításoknak. Tömbi rendszerek esetén kihasználható a rács eltolási szimmetriája és reciprok térben érdemes dolgozni (Fourier-transzformáljuk a struktúrakonstansot). Réteges rendszerekben (ha a rétegek az xy síkban fekszenek) a 3-dimenziós transzlációs szimmetria z irányban sérül, csak a rétegeken belül végezhető el a Fourier-transzformáció. Egy felületi rendszer a z irány mentén egy félvégtelen tömbi hordozóból, egy átmeneti rétegből és egy félvégtelen vákuumból építhető fel. Az átmeneti réteg (egy principális réteg) több atomréteget tartalmaz a hordozóból és több atomréteget a vákuumból annak érdekében, hogy figyelembe vegyük a felületi effektusokat. 4 [10] [11] Klaszterek számításához először szükségünk van a hordozó τ-mátrixára (a fenti rétegszámítási technikával határozzuk meg), majd ennek ismeretében a rendszer τ-mátrixa (2.23) alapján megkapható. [12] 4 Jelen szimulációkban 9 12 atomrétegből áll az átmeneti réteg.

19 3. fejezet Mágneses anizotrópia Mágneses anizotrópia alatt a rendszer különböző mágneses irányítottsága közötti energiakülönbséget értjük. Eszerint könnyű (minimális energiájú) és nehéz (magasabb energiájú) irányokat kölönböztethetünk meg. A mágneses anizotrópia származhat a minta alakjából (shape anisotropy), illetve a spin pálya csatolásból (crystalline anisotropy). Jelen munkában csak az utóbbival foglalkozunk. Klasszikus Heisenberg-modellt használva, a rendszer energiája invariáns az összes spin együttes elforgatására nézve, így a mágnesezettség nem mutat preferált irányt. Relativisztikusan a spin- és a pályamomentum csatolódik. Ezen a spin pálya csatoláson keresztül a kristálytér hatással van a mágnesezettségre és anizotrópiát okoz. A Pauli Schrödinger egyenlet 1 szerint másodrendben figyelembe veszi a spin pálya csatolást, azonban magas c 2 szimmetriájú rendszerekben (pl. köbös esetben) szimmetriai okokból csak magasabb rendű energiakorrekciók jelenhetnek meg. Ilyen rendszerekre megkérdőjelezhető a Pauli Schrödinger-egyenlet használata. Spin pálya csatolás esetén a Pauli Schrödinger egyenletek megoldása az origóban divergens, emiatt a többszörös szóráselmélet nem alkalmazható. Vagyis érdemes a mágneses anizotrópia tanulmányozásához relativisztikus kvantummechanikát használni, azaz a Dirac-egyenletet megoldani. A mágneses anizotrópia energia (magnetic anisotropy energy, MAE) numerikus számítása komoly kihívás, hiszen egymáshoz közel lévő nagy energiákban kell kimutatni 4 6 nagyságrenddel kisebb különbséget. Az MAE ab initio számítása gyakorlatilag mindig a sűrűségfunkcionál elméletre épül. A mágneses anizotrópia kísérleti meghatározása az alábbi definíció alapján történik: olyan erős külső teret alkalmazunk, mely telíti a mágesezettséget. Az alkalmazott térnek az irányát és nagyságát változtatjuk, ekkor az energia nyílvánvalóan függeni fog az alkalmazott tértől. Az energia térfüggését nulla térre extrapolálva megkaphatjuk a kérdéses irányokban a spontán 16

20 3. FEJEZET. MÁGNESES ANIZOTRÓPIA 17 mágnesezettség energiajárulékát. Ezt szimulációban nem egyszerű kivitelezni, helyette a mágneses erő elmélet (magnetic force theorem, MFT) közelítést alkalmazzuk Mágneses anizotrópia a sűrűségfunkcionál elméletben. Lokális spinsűrűség közelítés A spontán mágnesezettség irányát mi fogjuk beállítani, és ezzel a rögzített iránnyal számoljuk ki az energiát. Rögzített irány esetén, az alapállapoti energia: E 0 ( ˆM 0 ) = min ˆM 0 { TS [ρ, m] + J[ρ] + E xc [ρ, m] + V [ρ] }, (3.1) ahol ˆM0 az általunk rögzített irányba mutató egységvektor, m a mágnesezettség sűrűség, a minimumkeresés azon m-ek között történik, melyekre m(r) d 3 r ˆM 0. Relativisztikus esetben az LDA megfelelője a lokális spinsűrűség közelítés (local spin-density approximation, LSDA). ( ) Exc LSDA = ε xc ρ(r), s(r) d 3 r (3.2) Itt ε xc (ρ, s) jelöli a ρ sűrűségű, s spinsűrűrűségű homogén elektrongáz kicserélődési-korrelációs energiasűrűségét. Az LSDA kicserélődési-korrelációs energia csak a spinsűrűségtől függ, a pályamomentum mágneses járulékát elhanyagoljuk. Emiatt a közelítés főleg az átmeneti fémekre alkalmazható, ahol maga a rendszer is ilyen: a pályamomentum mágneses járuléka kicsi a spinéhez képest. 1 A spin- és pályamomentumot célszerű kölön kezelni: E 0 ( ˆM 0 ) = min ˆM 0 { TS [ρ, m orb, m spin ] + J[ρ] + E xc [ρ, s] + V [ρ] } (3.3) Látható, hogy a pályamomentum csak a nemkölcsönható kinetikus energiában szerepel, ezért új jelölésként bevezetjük T S [ρ, s, ˆM 0 ]-át: ami a nemkölcsönható kinetikus energiát jelenti úgy, hogy a spinsűrűség a rögzített s, az 1 Au(111) felületre helyezett Cr atomra [13] szerint m spin = 4,45 µ B és m orb = 0,02 µ B. De pl. ritka földfémekre ez a közelítés nem alkalmazható.

21 3. FEJEZET. MÁGNESES ANIZOTRÓPIA 18 összmágnesezettség iránya ˆM 0, a pályamomentum (fennmaradó szabadsági fokaira) pedig elvégeztük a minimalizálást: E 0 ( ˆM 0 ) = min ˆM 0 { TS [ρ, s, ˆM 0 ] + J[ρ] + E xc [ρ, s] + V [ρ] }. (3.4) A minimalizálást variációs feladatként megoldva a Kohn Sham Diracegyenletet kapjuk (lásd: (1.22) egyenlet). Az LSDA közelítés miatt a kicserélődési-korrelációs energia csak a spin nagyságától függ, tehát az (1.23) egyenlet helyett: B xc (r) = δe xc (ρ(r), s(r)) ŝ(r), δs(r) V xc (r) = δe xc (ρ(r), s(r)). (3.5) δρ(r) Ha a külső mágneses tér nulla (most csak ezzel az esettel foglalkozunk), akkor az effektív tér és a spinsűrűség alapállapotban egyirányú. Korábban feltettük, hogy a mágnesezettséghez a spin adja a lényeges járulékot. Nem alapállapotra is feltesszük, hogy B xc s. Most válasszuk szét a minimalizálást: a Kohn Sham Dirac egyenletben legyen rögzített B xc iránya: ˆB0, ennél az iránynál végrehajtjuk az önkonzisztens megoldást, így minden egyes ˆB 0 irányra kapunk egy energiaminimumot. Ezek közül ˆB0 forgatásával ki kell választanunk az igazi alapállapotot. 2 Másképp nézve a procedúrát, kézzel beállított mágneses konfigurációkra számolunk minimumenergiát a Kohn Sham Dirac egyenletekből, majd a konfiguráció változtatásával (ez lesz a program Monte Carlo blokkja) keressük meg az alapállapotot. A megoldandó Kohn Sham Dirac-egyenletek tehát: ( ic α + βc 2 + V (r) + V xc (r) + J(r) + µ BΣBxc (r) ˆB ) 0 ψ i (r) = ε i ψ i (r), B xc (r) = δe xc (ρ(r), s(r)) δs(r) (3.6), V xc (r) = δe xc (ρ(r), s(r)). (3.7) δρ(r) Numerikusan a Kohn Sham Dirac-egyenletet úgy oldjuk meg, hogy ˆB 0 ẑ, és a kívánt konfigurációt a t-mátrixok forgatási transzformációjával állítjuk be Mágneses erő elmélet (Magnetic Force Theorem) A mágneses erő elmélet azt fejezi ki, hogy az eddig vázolt esetben az alapállapoti energia ˆB 0 szerinti deriváltját kiszámíthatjuk a Kohn Sham Dirac- 2 Megjegyezzük, hogy a többszörös szóráselmélet számára az on-site t-mátrixok szükségesek. Minden egyes rácshelyen egymástól függetlenül meghatározhatjuk a kívánt mágnesezettség-irányt, azaz egy mágneses konfigurációt állítunk be.

22 3. FEJEZET. MÁGNESES ANIZOTRÓPIA 19 egyenlet sajátenergiájának deriváltjaként. A levezetés megtalálható [14, Appendix A.]-ban. de 0 d ˆB = 0 ˆB ε i, (3.8) 0 ahol ε i az i-edik sajátérték, és az összegzés a betöltött pályákra megy, a i ε i mennyiséget sávenergiának is szokás nevezni. Szükségünk van még az energia második deriváltjára is a mágnesezettség iránya szerint, erre már nem teljesül a mágneses erő emélet, azonban jó közelítésként a második deriváltra is alkalmazzuk Energia és szög szerinti deriváltjai Az elektronrendszer szabadenergiája (egy, a potenciálmentes rendszertől származó, konstans tagot leszámítva) a (2.14), (2.19) és a (2.20) egyenletek alapján: [15] F = 1 εf π Im Tr ln ( τ (ε) ) dε. (3.9) A t-mátrixot olyan koordinátarendszerben lehet egyszerűen kiszámítani, ahol az effektív mágneses tér (jelen közelítések miatt ezzel együtt a mágnesezettség is) z irányú. [8] Minden egyes atomra egy ilyen lokális rendszerben számoljuk ki a t-mátrixot. Jelölje m 0 i a lokális rendszerbeli t-mátrix inverzét: i m 0 i ( t i) 1 Beff (R i ) ẑ (3.10) Ebből a lokális rendszerből laborrendszerbe kell transzformálni a t- mátrixokat. Tulajdonképpen ezzel lépéssel állítjuk be az egyes atomokon a mágnesezettség irányát. A t-mátrix transzformációs képlete [16] szerint: ( t i ) 1 mi = R(ϑ i, ϕ i )m 0 i R (ϑ i, ϕ i ), (3.11) ahol i a szennyező atom indexe, (ϑ i, ϕ i ) ezen az atomon a mágnesezettség iránya, R(ϑ i, ϕ i ) pedig a (ϑ i, ϕ i ) irányból a z irányba való spinorforgatás mátrixa, R az adjungáltmátrix. A későbbiekhez szükségünk lesz a szabadenergia irány szerinti deriváltjaira. (3.9)-ből és (3.11)-ből látható, hogy a deriváltakhoz az R(ϑ i, ϕ i ) transzformációs mátrixok szög szerinti deriváltjai szükségesek. Az i-edik atomi mágnesezettséget infinitezimálisan megváltoztatva az inverz single-site t-mátrix megváltozása első rendben: m (1) i = m ϑ i ϑ i + m ϕ i ϕ i, (3.12)

23 3. FEJEZET. MÁGNESES ANIZOTRÓPIA 20 ahol: m ϑ i m i ϑ i m ϕ i m i ϕ i = R i m 0 i R i ϑ + R im 0 R i i, i ϑ i = R i m 0 i R i ϕ + R im 0 R i i. i ϕ i (3.13) Levezethető, 3 hogy ekkor a szabadenergia deriváltjai a szögek szerint: F = 1 ϑ i π ε F Tr ( ) τ ii m ϑ F i dε, = 1 ϕ i π ε F Tr ( τ ii m ϕ i ) dε. (3.14) A második deriváltak ugyanezzel a gondolatmenettel megkaphatók, lásd: [15]. 3 A logaritmusfüggvény ln(1 + x) x 1 2 x sorfejtését kell felhasználni.

24 4. fejezet Monte Carlo szimuláció Monte Carlo szimuláción (a továbbiakban gyakran MC szimuláció) sztochasztikus szimulációt értünk, mellyel egy klaszzikus rendszer dinamikáját vizsgáljuk. A dinamikát nem a mozgásegyenlet megoldása szolgáltatja, 1 hanem statisztikus fizikai megfontolások alapján egy megfelelő sztochasztikus dinamikát definiálunk, mely szerint vezérelve a rendszert jó termodinamikai minták nyerhetők. Jelen esetben, habár a rendszert a Dirac egyenlettel kezeljük, az MC szimuláció számára a probléma klasszikus, hiszen az SKKR módszer kimenetele az elektronrendszer szabadenergiája a mágneses konfiguráció függvényében. Továbbá a hőmérséklet a spinekre vonatkozik, az elektronrendszer szempontjából alapállapotot keresünk. A sztochasztikus dinamika a következő: a rendszer egy S i állapotából egy S f állapotba w(s i S f ) valószínűséggel lép. Egy elemi lépés során ezt az átmenetet az előbbi valószínűséggel realizáljuk, és ilyen elemi lépések sorozatát hajtjuk végre. Az így kapott S 1, S 2,... állapotok szolgáltatják a mintát a statisztikus fizikai átlagokhoz. Egy Hamilton-függvénnyel megadott rendszer esetében a helyes sztochasztikus dinamika ergodikus és tudja a részletes egyensúlyt. Jelen munkában a Metropolis-algoritmust használjuk: { 1, ha E f < E i, w(s i S f ) = (4.1) e β(e f E i ), ha E f > E i. Ez tudja a részletes egyensúlyt, az ergodicitást az elemi lépések biztosítják (lásd később). 1 [17] a mozgásegyenlet megoldásával oldja meg ugyenezt a problémát. 21

25 4. FEJEZET. MONTE CARLO SZIMULÁCIÓ Az energia másodrendű Taylor-sor közelítése Az energiát ismerve a mágneses konfiguráció függvényében, több módszer kínálkozik az alapállapot meghatározására. Mágneses rendszerek viselkedését gyakran írják le egy klasszikus Heisenberg-modell segítségével (és ennek különféle változatival): H (kl.) eff = i j J ij e i e j, (4.2) ahol J ij a csatolási állandó az i-edik és a j-edik spin között, e i az i-edik spin irányvektora. A [18] cikkben a fenti energiát haználják szabad vas klaszterek leírására. A J ij csatolási álladókat spinpolarizált KKR módszerrel, a Liechtensteinformula [19] alapján határozzák meg, majd ezzel a modellenergiával végeznek Monte Carlo szimulációt a klaszter mágneses szerkezetének hőmérsékletfüggésére vonatkozóan. Ez a modell nem tudja figyelembe venni a magasabbrendű csatolásokat és az anizotrópiát sem. 2 Antal A. és munkatársai [17]-ben a következő modellt használták Au(111) felületre helyezett Cr-trimer vizsgálatára: H (4) eff = 1 2 e i J ij e j + i i j e i K i e j + (i<j,k<l) Q ijkl ( e i e j ) ( e k e l ), (4.3) ahol a csatolási együttható 3 3-as mátrix, ezáltal figyelembe lehet venni az izotróp csatolást, az anizotróp szimmetrikus csatolást 3 és a Dzyaloshinsky Moriya kölcsönhatást, a K i mátrix veszi figyelembe az on-site anizotrópiát, továbbá szerepel még egy negyedrendű csatolás is. Cikkükben kimutatják, hogy minden tagra szükség van, ha a modellenergiát a számolt energiához akarjuk illeszteni. Ebben a cikkben a modellparamétereket sok véletlenszerű konfiguráció energiájához illesztik legkisebb négyzetek értelemben. A kapott modellparamétereket felhasználva a csillapított Landau Lifshitz Gilbert-egyenletek megoldásával keresik meg az alapállapotot. A módszer kis klaszterekre működik, nagyobb klaszterekre kivitelezhetetlen a paraméterillesztés. A diplomamunkámban arra törekedtünk, hogy végig megtartsuk az ab. initio módszert. Az a cél, hogy modellrendszerre való áttérés nélkül, közvetlenül az SKKR eredmények felhasználásával hajtsunk egy MC szimulációt, 2 Az általunk szimulált, felületre helyezett klaszterekben sokkal nagyobbak a mágneses anizotrópia energiák, mint szabad klaszterek esetén. 3 Pszeudodipoláris kölcsönhatásnak is nevezik.

26 4. FEJEZET. MONTE CARLO SZIMULÁCIÓ 23 mely az alapállapotot keresi meg. (A későbbiekben cél, hogy a rendszert ne csak alapállapotban, hanem véges hőmérsékleten is le tudjuk írni.) Az MC szimuláció egy lépése nagyságrendekkel gyorsabb az SKKR energiaszámításánál,ezért az SKKR lépés eredményét több MC lépésben is felhasználjuk. Ehhez egy Taylor-sorfejtéssel közelítjük az energiafüggvényt, hiszen korábban láttuk, hogy az SKKR-ből nem csak az energia kapható meg, hanem a szög szerinti deriváltak is. A Taylor-sor (első néhány tagja) nem csak egy konfigurációban adja meg a energiát, hanem hozzá közeli konfigurációkra is jó közelítés. Az elsőrendű tagok: F = F 0 + i F ϑ i ϑ i + i F ϕ i ϕ i. (4.4) Látható, hogy ebben az esetben nincsenek összecsatolva az egyes spinek. Annyit nyernénk, hogy egy MC-lépést végrehajthatunk mindegyik spinre, de azután meg kell ismételni az SKKR számolást hogy a spinek csatolását is figyelembe vegyük. A másodrendű közelítés már tartalmaz spincsatolásokat. Másrészt távolabbi konfigurációkig ad jó közelítést, mint az elsőrendű. Tehát az SKKRenergiát egy adott konfiguráció körül másodrendű Taylor-sorba fejtjük, ezt használjuk a közeli konfigurációk energiájának közelítéseként. Elegendő MC lépés végrehajtása után az új konfigurációra újraszámoljuk az energiát, elsőés második deriváltakat Az SKKR-modul eredményeinek felhasználása Az SKKR módszer kimenete az F egy adott konfigurációban, továbbá a 3.3 szakaszban leírtakkal kibővítve a F ϑ i, F ϕ i, 2 F ϑ i ϑ j, 2 F ϕ i ϕ j és 2 F ϑ i ϕ j deriváltak. Ezek ismeretében a szabadenergiára alkalmazott másodrendű sorfejtés közelítés megadható. Jelölje {(ϑ i, ϕ j )} N i,j=1 azt a konfigurációt, amelyben az SKKR modul kiszámította a szükséges mennyiségeket, ebben a konfigurációban a szabadenergia F. Jelölje {( ϑ i, ϕ j )} N i,j=1 azokat a szögmegváltozásokat, amik néhány MC lépés után jellemzik a konfigurációt. Ekkor a szabadenergia F + F. A má-

27 4. FEJEZET. MONTE CARLO SZIMULÁCIÓ 24 sodrendű közelítés szerint: F = i F ϑ i + ϑ i i i,j F ϕ i ϕ i + 2 F ϑ i ϑ j ϑ i ϑ j + i,j 2 F ϑ i ϕ j F ϕ i ϕ j ϑ i ϕ j 2 ϕ i,j i ϕ j (4.5) Tegyük fel, hogy az MC lépés során a p-edik spin irányát készülünk megváltoztatni. Az irányának megváltozása: ( ϑ p, ϕ p ) ( ϑ p, ϕ p), az új konfiguráció energiája: F + F. Az energia kiszámításában felesleges a fenti összegeket újra kiszámítani, hiszen csak néhány tag nem lesz ugyanaz. Ehelyett hatékonyabb bevezetni és tárolni az alábbi L és Q (lineáris ill. kvadratikus) effektív tereket: L ϑ p = F ϑ p + i p L ϕ p = F ϕ p + i p ( 2 F ϑ i + ϑ i ϑ p ( 2 F ϕ i + ϕ i ϕ p ) 2 F ϕ i ϑ p ϕ i 2 F ϕ p ϑ i ϑ i ) (4.6) p = 1 2 F 2 ϑ p ϑ p Q ϑϑ p = 1 2 F 2 ϕ p ϕ p Q ϕϕ Ezek segítségével az új energia: ) ) F = F + L ϑ p ( ϑ p ϑ p + L ϕ p ( ϕ p ϕ p + ( ) ) + Q ϑϑ p ϑ 2 2 p ϑ p + Q ϕϕ p ( ϕ 2 2 p ϕ p Q ϑϕ p = 2 F ϑ p ϕ p (4.7) + Q ϑϕ p ( ϑ p ϕ ) p ϑ p ϕ p (4.8) Ha elfogadtuk az MC lépést, akkor a virtuális tereket is aktualizálni kell. Q-n nincs mit aktualizálni, L-ben pedig ismét sok tag megegyezik, a változás az alábbiak szerint számolható: L ϑ i L ϕ i = L ϑ i + 2 F ϑ p ϑ i ( ϑ p ϑ p ) + 2 F ϑ i ϕ p ( ϕ p ϕ p ) = L ϕ i + 2 F ϕ p ϕ i ( ϕ p ϕ p ) + 2 F ϕ i ϑ p ( ϑ p ϑ p ) i p-re i p-re (4.9)

28 4. FEJEZET. MONTE CARLO SZIMULÁCIÓ Elemi lépések A Monte Carlo elemi lépéseknek ergodikusnak kell lenni: egyenletesen be kell tudnunk járni a teljes konfigurációs teret. A termodinamikai sokaságnak megfelelő súlyozást a (4.1) átmeneti valószínűségek biztosítják. Esetünkben a teljes konfigurációs tér az egyes spinek tetszőleges iránya. A másodrendű közelítés miatt nem változtathatjuk meg nagyon a konfigurációt, hiszen akkor a közelítés érvényét vesztené. A programban ϑ max = 0, 02 π = 3, 6 az a maximális szög, amekkorát a kiindulási, és a végső irány bezárhat. Az egyes elfogadott MC lépések során a konfiguráció természetesen változik, azonban az említett megszorításokat mindig a legelső konfigurációhoz képest alkalmazzuk. (Az energia újraszámolásakor a legelső konfiguráció is frissül.) Szokásosan használt módszer, hogy egymás után minden spin irányát izotróp sorsolással átállítják egy másik irányba. A programban ezt alkalmazzuk azzal a megszorítással, hogy az új irány sorsolása az eredeti irány körüli 2ϑ max nyílásszögű kúpon belül történik izotróp eloszlással. A mágneses anizotrópia energia 0, 01 0, 1 mryd nagyságrendjébe esik, a csatolási állandók 1 10 mryd nagyságúk, viszont a sávenergia 1 10 Ryd. A mágneses anizotrópia kimutatása tehát os pontosságot követel meg. A valóságos rendszerek nagyságrendekkel gyorsabbak ahhoz képest az időhöz, amit számítógéppel szimuláni lehet. Habár Monte Carlo szimuláció esetén nincs tiszta átváltás az eltelt fizikai idő és a végrehajtott MC lépések száma között, az mindenképp igaz, hogy a fizikai redszer túl gyors (a szimuláció túl lassú). Ez azt eredmnyezi, hogy a szimuláció során az egyes energiaskálák szétválnak: a spinek egymáshoz csatolódása viszonylag hamar megtalálja az alapállapotot (ferromágneses, antiferromágneses), viszont a csatolási energiáknál kisebb skálán (az anizotrópia energia skáláján) a konfiguráció energiája a spinek együttes elforgatására nézve invariáns. A mágneses anizotrópia az, amely végül az összefagyott spineket beállítaná a kristálytani irányokhoz képest az alapállapotba (in-plane, out-of-plane). Az együttes elfordulásra a fenti MC lépések esetében csak akkor van lehetőség, ha a kisorsolt irányváltozások mind egyirányúak. Ugyanis, ha nem együtt forognak a spinek, akkor az egymáshoz csatolódás nagy energiatöbblete miatt az MC lépés visszautasításra kerül. Ha a szimulációra elegendő idő áll rendelkezésre, ezzel nincs probléma, előbb-utóbb a rendszer beáll az alapállapotba. Látni fogjuk, hogy esetünkben nincs idő kivárni, amíg a fenti MC lépések eljuttatják a rendszert az alapállapotba. A probléma áthidalására bevezettünk egy másik típusú Monte Carlo lépést: térben izotróp irányeloszlással kiválasztunk egy véletlen irányt, és az

29 4. FEJEZET. MONTE CARLO SZIMULÁCIÓ 26 összes spint egyszerre elforgatjuk az adott irány, mint forgástengely körül pozitív irányban egy ϑ [0, ϑ max ] véletlen szöggel. Az ilyen típusú lépésekkel megadjuk a lehetőséget az összefagyott spineknek, hogy a kristályhoz képesti orientációjuk együtt változzon, és így gyorsabban megtalálhatjuk az alapállapotot. A két típusú lépést együtt alkalmazzuk: spinenkénti forgatásokkal végigszkenneljük a teljes klasztert, majd alkalmazunk egy globális forgatást. Ez a két lépés felváltva alkalmazva még ergodikus, az átmeneti valószínűségeket ugyanúgy meg tudjuk határozni az energiaváltozás alapján. A továbbiakban egy MC lépés alatt mindkét típusú lépés egymás utáni végrehajtását értjük ha mást nem mondunk A szimuláció menete Az SKKR modul futásának időigénye miatt több Monte Carlo lépést hajtunk végre egyazon sorfejtés felhasználásával. Bizonyos lépésszám után viszont meg kell ismételni az SKKR számolást, hogy az új konfiguráció körül egy új közelítést kiszámolva továbbléphessünk a spinek forgatásával és bejárhassuk a teljes konfigurációs teret. A 4.1 ábrán, folyamatábraként összefoglaljuk a számítás algoritmusát. A folyamatábrán a folytonos vonal a vezérlés (programfutás) útja, a szagatott vonalak az egyes blokkok közti adatáramlás irányát jelzik, a C -vel és Metropolis -szal jelölt vezérlőblokkok működését a szövegben magyarázzuk el. Az 1-es lépésben a szubsztrát és a felső rétegek potenciáljának ismeretében meghatározzuk a beágyazó rendszer τ-mátrixát. A szubsztrát- és rétegpotenciálokat a megfelelő klaszterrel együtt egy külön futás során önkonzisztensen kiszámítottuk, majd az így kapott potenciálokat adjuk az 1-es lépés bemenetére. A beágyazó rendszer τ-mátrixát többször nem számoljuk újra, mindig az elsőt használjuk a teljes rendszer τ-mátrixának meghatározásához. Ezt a módszert befagyasztott potenciál közelítésnek (frozen potential approximation) nevezzük. A mágneses konfigurációk 4 ismeretében az on-site t-mátrixokat a (3.11) egyenlet alapján laborrendszerbe kell transzformálni, majd (2.23) alapján előállítani a τ-mátrixot. Ezt végzi a 2-es lépés. (3.9) és (3.14) alapján számítjuk ki az energiát, és a deriváltjait. (3-as lépés) 4 Ez vagy a kezdeti konfiguráció, vagy az MC blokk átal szolgáltatott, már megváltozott konfiguráció.

30 4. FEJEZET. MONTE CARLO SZIMULÁCIÓ ábra. A számítás algoritmusa Az Elemi lépések c. szakaszban leírt lépéseket hajtja végre a folyamatábrán 4.1-gyel és 4.2-vel jelölt blokk. A forgatási műveletek után ki kell számítanunk az energiaváltozást. A 4.1-es, független spinforgatás esetén (4.8)-at praktikus használni; a 4.2-es, globális forgatás esetén viszont (4.5)-öt hiszen úgyis megváltozik az összes irány. A Metropolis -szal jelölt blokk vezérli a végrehajtott MC lépések elfogadását vagy visszautáasítását (4.1) alapján. A ciklusokat a következő szempontok alapján kell szervezni: meg kell oldanunk a folyamatos hűtést; mielőtt újraszámolnánk a deriváltakat, sok Monte Carlo lépést el kell végeznünk, amelyekből eltároljuk a termodinamikai mintát; viszont az egyes hőmérsékletpontok szimulálásának elején egy darabig

31 4. FEJEZET. MONTE CARLO SZIMULÁCIÓ 28 ne tároljuk az adatokat, hogy a rendszernek legyen ideje termalizálódni. A ciklusok vezérlését a folymatábrán a C -vel jelölt elágazások szabályozzák az alábbiak szerint. Két energiaszámolás között N MC darab MC lépést hajtunk végre. N therm - szer végezük el az energiaszámolás MC lépések... ciklust anélkül, hogy elmentenénk az adatokat. (A konfiguráció változását természetesen nyomon követjük, csak a termodinamikai adatokat nem rögzítjük.) Ezután N step -szer hajtjuk végre az energiaszámolás MC lépések... ciklust úgy, hogy közben minden konfiguráció (elfogadott és visszautasított változtatások után egyaránt) termodinamikai adatait elmentjük. Ezután szimuláljuk a következő hőmérsékletpontot. A hőmérsékletet T 0 -ról T 1 -ig T lépésenként változtatjuk. Az N therm, N MC, N step, T 0, T 1 és T paraméterek a program input fájljában adhatók meg. 5 Az átlagolás során az egy hőmérsékletponthoz tartozó adatokat kell feldolgozni. Mentésre kerülnek az atomonként külön átlagolt mágnesezettség irányok, az atomi átlagolt mágnesezettség irányok összege, 6 a sávenergia átlaga, és a számított fajhő. A fajhőt az energia szórásából határozzuk meg: C = E2 E 2 k B T 2, (4.10) ahol E az elmentett sávenergiaértékek sokasága,... erre a sokaságra számított átlag, k B a Boltzmann-álladó, T a hőmérséklet. 5 Tipikus értékeik: N therm = 5, N MC = 5000, N step = 40, T 0 = 300 K, T 1 = 0 K és T = 10 K. Memóriakorlátok miatt N MC N step kell hogy legyen. Ezzel az előbbi paraméterekre a memóriaigény nagyságrendileg 400 MB és a futásidő kb. 1 nap 1 hét klasztermérettől függően. 6 A klaszteren belül a mágnesezettségek hossza atomról atomra kicsit változik. A későbbiekben azonban célszerű ezt is figyelembe venni, a mágnesezettség hosszakkal súlyozni az irányokat, és úgy átlagolni. Ezzel az egész klaszter összmágnesezettsége numerikusan korrektül vizsgálható.

32 5. fejezet Szimulációk A szimulációkban nemmágneses hordozóra (arany vagy réz) helyezett mágneses atomokból álló klaszterek mágneses szerkezetét vizsgáltuk. Az arany és a réz is fcc rácsban kristályosodik, mi az (111) felületet használjuk hordozóként. A felületre helyezett atomok króm vagy kobalt atomok, mindkettő a 3-d mező eleme. Nagy lokalizált momentummal rendelkeznek, de a d-pályák eléggé átfednek ahhoz, hogy a szomszédos atomok mágneses momentumai kölcsönhassanak. Kísérleti eredmények azt mutatják, hogy a Cr (1 réteg) Ag(111) antiferromágneses in-plane, a Co (1 réteg) Au(111) ferromágneses out-of-plane alapállapotú. [20] [21] 5.1. Cr trimer Első tesztként a [17]-ben is vizsgált króm trimert tanulmányoztuk. Au(111) felületre helyeztünk el 3 Cr-atomot szomszédos, szabályos háromszöget alkotó rácspontokban. (A továbbiakban Cr 3 Au(111)-ként jelöljük az atomklasztereket. 1 ) Az alapállapotot [17]-ben, más módszerrel 120 -os Néeltípusúnak találták. A dolgozatban ismertetett módszerrel is ugyanezt az eredményt kaptuk. Demonstrálni szeretnénk, hogy a 4.3 szakaszban leírt extra lépés valóban javítja a módszer alapállapot megtaláló képességét. Ennek érdekében ugyanazon a rendszeren, ugyanolyan paraméterezéssel lefuttattuk a számítást, egyik esetben benne volt a globális spinforgatós lépés, másikban nem. Azt tapasztaltuk, hogy az extra lépés nélküli esetben is beáll a 120 -os Néeltípusú állapot, viszont helytelenül nem in-plane a spinek állása. Ez is jelzi, 1 A szakirodalomban ugyanezzel a jelöléssel a hordozóra helyezett 3 Cr-réteget is szokták jelölni. Dolgozatomban végig klaszterekkel foglalkozom, ezért remélem nem félrevezető ez a jelölés. 29

33 5. FEJEZET. SZIMULÁCIÓK 30 hogy a globális spinforgatás nélkül valóban az összefagyott spinek problémájába ütközünk, és a program csak sokszoros (legalább háromszoros) lépésszám esetén találja meg a helyes alapállapotot. A megtalált alapállapotok az 5.1 és az 5.2 ábrán láthatók. Az érdekesség kedvéért megmutatjuk egy tetraéderben elrendezett Cr 4 Cu(111) alapállapotát: 5.3 ábra ábra. Cr trimer alapállapota globális spinforgatás használatával: helyes alapállapot 5.2. ábra. Cr trimer alapállapota globális spinforgatás nélkül. Látható, hogy a spinek összefagytak, az anizotrópia energia kicsi ahhoz, hogy ennyi idő alatt a kristályhoz képest elforduljanak a spinek.

34 5. FEJEZET. SZIMULÁCIÓK ábra. Cr 4 Cu(111) tetraéder alapállapota 5.4. ábra. Cr trimer energiájának hőmérsékletfüggése a két módszerrel számolva. A grafikonon is látható, hogy ekkora lépésszám esetén globális spinforgatás nélkül a rendszer nem találja meg az alapállapotot. A fenti alapállapoti mágnesezettség ábrák alapján megérthető, mi történik: az MC lépések során az összefagyott os Néel állapot csak úgy állhat be in-plane irányba, ha mindhárom spin egyszerre fordul, mert különben az egymáshoz való erős csatolás nagy energiatöbblete miatt nem fogadjuk el a lépést. A globális spinforgatós lépéssel lényegében mesterségesen felgyorsítjuk a rendszert, ennek segítségével megtaláljuk a helyes alapállapotot.

35 5. FEJEZET. SZIMULÁCIÓK Antiferromágneses rendszerek A Heisenberg-modell szintjén a ferromágnesek és az antiferromágnesek csak a csatolási állandó előjelében térnek el egymástól, azonban fizikailag nagyon is különbözőek. A ferromágneses alapállapot robosztusabb, ha egy spin el akarna fordulni, az összes szomszédjával energetikailag kedvezőtlen helyzetbe kerül. Négyzetrácson az antiferromágneses rendszer is ugyanígy viselkedik. Háromszögrácson azonban frusztráció lép fel, az alapállapot az előző szakaszban említett 120 -os Néel-állapot nem csak 3 atom esetén, teljes háromszögrácson is. A mágneses anizotrópia a magas szimmetriájú irányok valamelyikében rögzíti az egyes alrácsokon a mágnesezettség irányát. A Dzyaloshinsky-Moriya kölcsönhatás miatt a különböző kiralitású állapotok energiája is eltérhet (ez teljes rácson nem tud érvényesülni, kis klaszterekben igen). A kiterjedt Néel-állapot megjelenését várjuk a következő szimulációban: Cr 36 Au(111) klasztert vizsgáltunk, 2 az alapállapot az 5.5 ábrán, az energia hőmérsékletfüggése az 5.6 ábrán látható. Antiferromágneses minta esetén az összmágnesezettségben az egyes atomok kiejtik egymást, az atomonkénti mágnesezettség átlaga pedig az alábbi alapállapotnak megfelelő, a szórások közül a legnagyobb 0,02. 2 Ebben a szimulációban a teljes klaszterrel nem végeztünk önkonzisztens potenciálkonvergáltatást, a klaszter atomjainak a potenciálja a Cr 3 Au(111) klaszter atomjainak a potenciálja. Mint az eredményből látszik, szerencsésebb lett volna elvégezni az önkonzisztens számítást.

36 5. FEJEZET. SZIMULÁCIÓK ábra. Cr 36 Au(111) klaszter végállapota 300-ról 0 K-re történő hűtés esetén. Mint utaltunk rá, a teljes klaszterre nem végeztük el az önkonzisztens megoldást, és valószínűleg a lépések száma is kevés volt egy ekkora méretű frusztrált rendszerhez képest, ezért nem kaptuk meg a jó alapállapotot. Szomszédos spinhármasonként ezen az ábrán is fel lehet fedezni a Néel-állapot kezdeményeit. Reméljük, a későbbiekben lesz lehetőségünk teljes értékű klaszterpotenciállal, hosszabb szimulációt is végezni ábra. Cr 36 Au(111) klaszter átlagenergiája a hőmérséklet függvényében.

37 5. FEJEZET. SZIMULÁCIÓK Ferromágneses rendszerek Ferromágneses rendszerekből a következőket tanulmányoztuk: Co 9 Au(111) és Co 16 Au(111) klaszterek 3 3-as és 4 4-es ferde négyzetben elrendezve, Co 10 Au(111), Co 21 Au(111), Co 28 Au(111) és Co 36 Au(111) klaszterek háromszögben elrendezve. Ferromágneses esetben a rendszer rendeződését a mágnesezettségen keresztül lehet megfigyelni. A szimuláció során az egyes atomok mágnesezettség irányát elmentettük, átlagoltuk, majd összegeztük az atomokra. Így feltételezve, hogy az atomi mágnesezettség hosszak közel egyformák (lásd: 28 oldal, 6-os lábjegyzet) a klaszter mágnesezettségével arányos vektort kapunk. Az atomi mágnesezettségek egységnyi hossza miatt az összmágnesezettséget az atomok számával normáljuk a grafikonokon. A Co 36 Au(111)-re a síkra merőleges alapállapotot kaptunk. (Co (1 réteg) Au(111) alapállapota szintén a felületre merőleges. [1]) viszont a K hőmérséklettartományon egy elfordulást tapasztaltunk: a spinek megőrzik a ferromágneses rendet, de elfordulnak az out-of-plane irányból. Co 9 Au(111) klaszter esetén pedig ferde kollineáris stuktúra adódott alapállapotként ábra. Co 36 Au(111) klaszter alapállapota: ferromágneses, out-of-plane. Az x komponensek 0,04 és 0,17 közöttiek, szórásuk 0,01 alatti; az y komponensek 0,04 és 0,17 közöttiek, a maximális szórás 0,02.

38 5. FEJEZET. SZIMULÁCIÓK ábra. Mágnesezettség komponensei a hőmérséklet függvényében Co 36 Au(111) klaszterben. A mágnesezettséget egy atomra normáltuk. Látható, hogy 100 K körül állnak be a spinek out-of-plane irányba K körül reorientációt figyelhetünk meg: a z komponens lecsökken, míg az in-plane komponensek nőni kezdenek a hőmérséklet növelésével, miközben a ferromágneses szerkezet megmarad. Az inplane komponensek megnövelése lényegében entrópianövekedést jelent a rendszer számára ábra. Co 9 Au(111) klaszter ferde kollineáris alapállapota